Взаимное влияние когерентного и некогерентного рассеяния быстрых нерелятивистских электронов в монокристалах

• Автор: Дударев, Сергей Львович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1984
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 119 c. : ил

Глава I. ПРОХОЖДЕНИЕ БЫСТРЫХ ЭЛЕКТРОНОВ ЧЕРЕЗ ТОНКИЙ

МОНОКРИСТАЛЛ

§ I. Нестационарное квантовое кинетическое уравнение для рассеяния на тепловых флуктуациях потенциала кристалла

§ 2. Когерентное и некогерентное волновое поле электронов в кристалле

2.1. Когерентное поле в отсутствие некогерентного рассеяния. Двухволновое приближение

2.2. Когерентное поле при учете некогерентного рассеяния. Двухволновое приближение

2.3. Анализ параметров теплового некогерентного рассеяния в кристалле

2.4. Некогерентное волновое поле

§ 3. Угловое распределение электронов при прохождении

через тонкий монокристалл

§ 4. Эффекты дифракции в угловом распределении проходящих через монокристалл электронов
Глава 2. ИОНИЗАЦИОННЫЕ ПОТЕРИ ЭНЕРГИИ ЭЛЕКТРОНОВ ПРИ
ПРОХОЖДЕНИИ ЧЕРЕЗ МОНОКРИСТАЛЛ
§ 5. Нестационарное квантовое кинетическое уравнение для рассеяния на фононах и ионизации атомов
кристалла
§ б. Уравнение потерь энергии
6.1. Когерентное и некогерентное волновое поле
6.2. Потери энергии быстрых электронов

§ 7. Ориентационная зависимость потерь энергии
электронов в монокристалле
Глава 3. СТАЦИОНАРНОЕ КВАНТОВОЕ КИНЕТИЧЕСКОЕ УРАВНЕНИЕ И ОТРАЖЕНИЕ БЫСТРЫХ ЭЛЕКТРОНОВ ОТ МОНОКРИСТАЛЛА
§ 8. Квантовое кинетическое уравнение в локальноэйкональноы приближении
§ 9. Функция взаимной когерентности при рассеянии в
аморфной среде
§ 10.Ориентационная зависимость обратного рассеяния
быстрых электронов
§ II.Эффекты дифракции в угловом распределении отраженных частиц
Глава А. ОРИЕНТАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ ПРИ ЭМИССИИ ОЖЕ-ЭЛЕКТРОНОВ С ПОВЕРХНОСТЕЙ МОНОКРИСТАЛЛОВ
§ 12.Зависимость полного Оже-выхода от ориентации
начального потока
§ 13.Сравнение с экспериментом
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ПРИЛОЖЕНИЕ. Угловые границы когерентных эффектов при
рассеянии быстрых электронов в кристалле
ЛИТЕРАТУРА

Интерференционные явления, возникающие при взаимодействии заряженных частиц с монокристаллами, в настоящее время служат предметом интенсивного изучения как с экспериментальной, так и с теоретической точек зрения [1].
Интерес к физике взаимодействия частиц высоких энергий с веществом связан с недавним открытием ряда новых эффектов: генерации интенсивного электромагнитного излучения в условиях каналирования или надбарьерного движения [2], обнаружения поворота протонов в изогнутом монокристаллическом образце [з], выяснения особой роли, которую играют надбарьерные состояния в картине каналирования электронов различных энергий [д- б].
С другой стороны, необходимость исследования интерференционных явлений, сопровождающих движение частиц в кристаллах, связана с широким развитием в настоящее время методов анализа строения вещества с помощью пучков заряженных частиц. Наиболее распространенным из этих методов являются электронная микроскопия и электронография материалов, в которых обычно используют быстрые нерелятивистские электроны с энергией 10+100 кэВ [б-8]
Восстановление структуры исследуемых материалов производится на основе анализа электронограмм с использованием теории рассеяния электронов в совершенных и несовершенных кристаллах.
Поскольку заряженные частицы сильно взаимодействуют с веществом ^характерный масштаб величины эффективного потенциала взаимодействия электрона с кристаллом составляет 5-30 эВ), приближение однократного рассеяния на образце (так называемая кинематическая теория) справедливо лишь для очень тонких монокрис-таллических пленок или поликристаллических материалов. Условием применимости этого метода к монокристаллическим образцам является

ному неупругому рассеянию
<С|,р115и(ср| п.,5> р(р-Я.Р'.
= - 1Т + Е--^) ' 12.5.4)
* Г ~12 [<;, н | <5иф[ п,5>< п,?|5и(г)| р(р-е-^, р'; ; ь р)
■)(4) е,1
-<^р)Биф|п,5><Р,ч|зи(*)|^> р(р-я>Т**>пЛ?..-г)]
Отметим, что отброшенные в ^2.5.4) слагаемые с главными значениями интегралов, приводящие к перенормировке фурье-компонент регулярного потенциала, имеют на порядок меньшую величину и находятся за пределами точности современных экспериментальных наблюдений [б].
После подстановки ^2.5.4) и аналогичных ему выражений в ^2.5.1), пренебрегая в правой части (2.5.4) отличием состояния кристалла от термодинамически равновесного ^что соответствует предположению о том, что быстрый электрон каждый раз сталкивается с атомом среды, который находится в основном состоянии, а разогрев кристалла пучком частиц пренебрежимо мал) и суммируя диагональные элементы (2.5.1) по ^ и Ц , можно получить замкнутое кинетическое уравнение для матрицы плотности быстрого электрона
рСр.р'-ь)
4р(р,р'Л + I (£г £г)р(р,р'-Д) = • га5|5 <хг(:^)>^р(р--^,
(2.5.4)